2 Projekty Programu H2020

1

2 Projekty Programu H2020

2.1 PALS002368: Przestrzenno-czasowe pomiary spontanicznych pól magnetycznych w korelacji z emisją elektronów i jonów z plazmy ablacyjnej na układzie laserowym PALS, związane z realizacją fuzji inercyjnej

Osoba kontaktowa: T. Pisarczyk, tadeusz.pisarczyk@ifpilm.pl

2.1.1 Wprowadzenie

Pierwszym etapem realizacji projektu były zadania, które obejmowały budowę 2 unikalnych układów diagnostycznych:

3-kadrowego polaro-interferometru pracującego w opcji kompleksowej interferometrii oraz

14-kanałowego magnetycznego spektrometru elektronów,

które razem z innymi diagnostykami spektroskopowymi i jonowymi dostępnymi na eksperymencie PALS były zastosowane do zrealizowania badań plazmowych proponowanych w projekcie.

Szczególnie ważnym zadaniem było opracowanie metodologii:

ilościowej analizy interferogramów kompleksowych uzyskiwanych za pomocą 3- kadrowego kompleksowego inteferometru oraz

kalibracji i odczytu widm energii elektronów z płyt obrazowych wielokanałowego spektrometru magnetycznego.

Schemat optyczny zbudowanego 3-kanałowego polaro-interferometru, przedstawiony jest rys.

1, natomiast widok układu rejestracji polaro-interferometru zainstalowanego na eksperymencie PALS przedstawia rys. 2. Na rys. 3 przedstawiona jest konstrukcja indywidualnego modułu spektrometru oraz widok rozmieszczenia modułów w komorze eksperymentalnej.

Szczegółowy opis funkcjonowania 3-kadrowego polaro-interferometru oraz wielokadrowego spektrometru magnetycznego elektronów, a także metodologii stosowanych do ilościowej analizy danych z tych obu diagnostyk przedstawione są w raporcie rocznym z realizacji projektu w roku 2018r.

Zbudowanie diagnostyki i opracowane metodologie pomiaru zostały zastosowane razem z innymi diagnostykami spektroskopowymi i jonowymi dostępnymi na eksperymencie PALS w badaniach strumieni plazmowych wytwarzanych przy oddziaływaniu promieniowania 1- harmonicznej lasera jodowego PALS z tarczami o różnej konstrukcji.

W ramach projektu zrealizowano dwa eksperymenty:

Eksperyment I: prowadzone były pomiary spontanicznych pól magnetycznych oraz emisji elektronów i jonów w plazmie laserowej generowanej z płaskich tarcz jednowarstwowych z Cu oraz dwuwarstwowych składających się z masywnej części z Cu pokrytej warstwą z polistyrenu o różnych grubościach;

2

II – eksperyment: testowana była idea formowania namagnetyzowanej plazmy za pomocą tarcz o konstrukcji ślimakowej typu snail

Rys. 1: Trójkadrowy polaro-interferometr: a) schemat optyczny 1-kadrowego modułu pracującego w opcji kompleksowej interferometrii i b) ilustracja przestrzenno-czasowej separacji kadrów.

Rys. 2: Widok układu rejestracja 3-kadrowego kompleksowego interferometru zainstalowanego na eksperymencie PALS.

3

Rys. 3: Wielo-kanałowy spektrometr elektronów: a) rozmieszczenie matrycy modułów dipola magnetycznego, b) konstrukcja modułu oraz c) widok zainstalowanego spektrometru w komorze

eksperymentalnej na PALS.

2.1.2 Najważniejsze wyniki badań uzyskane w eksperymencie I

Układ eksperymentalny ilustrujący sposób oświetlania tarczy oraz rozmieszczenie diagnostyk w komorze przedstawiony jest na rys. 4. Przedmiotem badań była plazma ablacyjna wytworzona z tarcz płaskich jedno i dwu warstwowych, rys. 4b, oświetlanych impulsem 1- harmonicznej terawatowego lasera jodowego PALS (= 1315 nm, t = 350 ps) przy energii ~ 500 J, zogniskowanym do minimalnego promienia około 50 m, co pozwalało uzyskać intensywność na tarczy około 10¹⁶ W/cm2. Rozkład intensywności nie zogniskowanej wiązki laserowej pokazany jest na rys, 4c.

Jako kluczowe diagnostyki w tym eksperymencie wykorzystywane były:

3-kadrowy polaro-interferomer, pokazany na rys. 1 i 2, działający w trybie kompleksowej interferometrii, wykorzystywany do pomiarów spontanicznych pól magnetycznych (SPM) i koncentracji elektronowej w badanej plazmie. oraz

10-kanałowy magnetyczny spektrometr elektronów, rys. 3 i 4, do pomiaru rozkładów kątowych energii elektronów.

Oprócz ww. diagnostyk wykorzystywane były również inne diagnostyki, które pozwoliły uzyskać dodatkowe informacje o parametrach emisji elektronów i prądach związanych z tą emisją, a mianowicie:

4

2D zobrazowanie emisji linii K z miedzi, które umożliwiło uzyskać informacje o populacji gorących elektronów oraz ich energii, a także energii zdeponowanej w tarczy, oraz

pomiary prądu zwrotnego za pomocą sondy prądowej, związanego z emisją elektronów mierzoną za pomocą wielokanałowego spektrometru elektronów.

Celem zrealizowanych badań było poznanie korelacji rozkładu SPM z parametrami emisji elektronów z plazmy ablacyjnej, umożlwiających weryfikację mechanizmów odpowiedzialnych za generację gorących elektronów w przypadku oddziaływania 1- harmonicznej lasera jodowego z plazmą ablacyjną kreowaną z płaskich masywnych tarcz z Cu.

Badania te mają istotnych z punktu widzenia realizacji fuzji inercyjnej poprzez koncepcję udarowego zapłonu termojądrowego - shock ignition.

Podstawą formułowania wniosków odnośnie celu badań, jest ilościowa analiza danych uzyskanych z poszczególnych diagnostyk, przedstawiona w dalszej części raportu.

Rys. 4: Układ eksperymentalny: a) lokalizacja diagnostyk w komorze eksperymentalnej, b) sposób oświetlania tarcz jedno i dwuwarstwowych, oraz c) rozkład intensywności wiązki 1-harmoniczej lasera

jodowego.

A. 3-kadrowa kompleksowa interferometria

3-kadrowe sekwencje komplekspwych interferogramów otrzymane przy oddziaływaniu 1- karmonicznej promieniowania lasera jodowego o energii około 500 J z płaską tarczą masywną z Cu, które były przedmiotem ilościowych analiz, przedstawione są na rys. 5. Interferogramy kompleksowe ilustrują efekt Faraday’a w różnych fazach ekspansji plazmy ablacyjnej w odniesieniu do maksymalnej intensywności lasera jodowego. Na wszystkich inteferogramach kompleksowycch widczana jest asymetraia rozkładu intensywności – efektu Faraday’a, spowodowana początkowym skręceniam polaryzatora analizującego w stosunku do polaryzatora wejściowego. Rozjaśnienie występuje w górnej połowie ekspandującej plazmy, gdzie kierunek skręcenia płaszczyzny polaryzacji wiązki sondującej jest konsystentny z kierunkiem początkowego skręcenia polaryzatora analizującego od prostopadłej orientacji w stosunku do polaryzatora wejściowago. Natomiast, w dolnej połowie ekspandującej plazmy, zaciemienie spowodowane jest skręceniem płaszczyzny wiązki diagnostycznej w przeciwnym

5

kierunku. Zgodnie z oczekiwaniami, taka asymatria efektu Faraday’a na interferogramach, potwierdza azymutalny rozkłd pola magetcznegp w stosunku do normalnej do tarczy.

Aby uzyskać infromacje o przestrzenno-czasowych rozkładach pola magnetycznego oraz koncentracji elektronowej zastała zastosowana metodologia analizy amplitudowo-fazowej interferogramów kompleksowaych.

Zgodnie z metodologią poszukiwany rozkład SPM wyznaczany jest z wyrażenia:

𝐵_𝜑(𝑟) =^1.7∙103

𝜆 ∙ [^{𝑟𝑓𝐵(𝑟)}

𝑓_𝑛(𝑟)] (3) w którym funkcja rozkładu:

𝑓_𝑛(𝑟) = 4.46 ∙ 10⁻¹⁴∙ 𝜆𝑅𝑛_𝑒(𝑟) , (4)

określana jest na podstawie abelizacji rozkładu fazy (y), natomiast funkcja rozkładu:

𝑓_𝐵(𝑟) = 2.62 ∙ 10⁻¹⁷∙ 𝜆²𝑅 [^{𝐵𝜑(𝑟)𝑛𝑒(𝑟)}

𝑟 ] , (5)

obliczana jest na podstawie abelizacji znormalizowanego rozkładu kąta skręcenia płaszczyzny polaryzacji (y)/y. Uzyskanie informacji o rozkładzie fazy (y) oraz kąta skręcenia (y) opiera się na analizie widma częstotliwości uzyskanego na podstawie kompleksowego interferogramu po zastosowaniu dwuwymiarowej transformaty Fouriera.

Rozkłady fazy  (y, z), kąt obrotu  (y, z) oraz znormalizowanego kąt  (y, z) / y, obliczone dla wybranych kompleksowych interferogramów z rys. 5, odpowiadających charakterystycznym fazom ekspansji plazmy przedstawione są na rys. 6.

Rozkłady koncentracji elektronów i SPM, obliczone dla wybranych kompleksowych interferogramów, na podstawie danych z rys. 5, pokazane są na rys. 7.

Zmiany czasowe rozkładów koncentracji elektronów (ryc. 7a) wyraźnie pokazują sferyczny charakter ekspansji plazmy ablacyjnej z minimum na osi, które pogłębia się z czasem. Ponadto z rys. 7b wynika, że SPM mają azymutalną symetrię, a maksymalne pola o amplitudzie do kilku MG znajdują się w wąskim obszarze w pobliżu osi symetrii. Należy zauważyć, że w zakresie czasów ekspansji obejmujących czas trwania impulsu laserowego (od t = - 108 ps do 226 ps, ryc. 5b) maksymalne pole ma amplitudę około 3 MG.

Opierając się rozkładach SPM oraz korzystając z prawa Ampera obliczone zostały rozkłady gęstości prądu związane z elektronami przemieszczającymi się zarówno od tarczy jak i w kierunku do tarczy:

𝑗⃗(𝑟, 𝑧) = 𝑗_𝑧(𝑟, 𝑧)𝒆⃗⃗⃗⃗⃗ + 𝑗_{𝒛 𝑟}(𝑟, 𝑧) 𝒆⃗⃗⃗⃗⃗ =_𝒓 ¹

𝜇₀[^{𝜕𝐵𝜑(𝑟,𝑧)}

𝜕𝑟 +^{𝐵𝜑(𝑟,𝑧)}

𝑟 ] 𝒆⃗⃗⃗⃗⃗ +_𝒛 ¹

𝜇₀[^{𝜕𝐵𝜑(𝑟,𝑧)}

𝜕𝑧 ] 𝒆⃗⃗⃗⃗⃗_𝒓, (1) gdzie: Bj (r, z) ≡B (r, z), jeśli założymy, że pole magnetyczne jest ściśle azymutalne 𝐵⃗⃗(0, 𝐵_φ, 0), a prądy przesunięcia są pomijane. Całkowity prąd płynący wzdłuż osi „z” w różnych chwilach ekspansji plazmy oszacowano na podstawie wyrażenia:

𝐼_𝑧(𝑧) = 2𝜋 ∫ 𝑗₀^𝑅 _𝑧(𝑟, 𝑧)𝑟𝑑𝑟 (8)

gdzie: jz(r, z) jest rozkładem gęstości prądu odpowiadającym prądowi „direct” lub „return”.

Wyniki obliczeń gęstości prądu i prądu całkowitego przedstawiono na ryc. 8.

6

Rys. 5: 3-kadrowe sekwencje kompleksowych interferogramów ilustrujące oddziaływanie 1- harmonicznej lasera jodowego o energii około 500 J z płaskimi masywnymi tarczami z Cu w różnych momentach ekspansji plazmy ablacyjnej. Pierwszy kadr w sekwencji jest rejestrowany: a) przed, b) w i

c) po maksymalnej intensywności impulsu laserowego.

7

Rys. 6: Rozkłady fazy (a), kąta skręcenia (b) i znormalizowanego kąta skręcenia płaszczyzny polaryzacji uzyskane za pomocą analizy amplitudowo-fazowej kompleksowych interferogramów z rys.

5.

Rys. 7: Rozkłady koncentracji elektronów (a) SMF (b) obliczone na podstawie danych z ryc. 6.

8

Rys. 8: Rozkłady gęstości prądu w plazmie ablacyjnej dla różnych czasach ekspansji związane z przepływem elektronów: a) w kierunku od tarczy (tzw. direct current) oraz b) do tarczy (tzw. return

current), a także całkowity prąd (c) obliczony na ich podstawie płynący wzdłuż osi „z” w obu kierunkach od tarczy.

B. Zobrazowanie emisji gorących elektronów

Informacje o całkowitej liczbie gorących elektronów nietermicznych, propagujących się w kierunku do tarczy, można uzyskać na podstawie danych 2-wymiarowego obrazowania emisji linii K z Cu. W tym celu wykorzystywany był układ spektroskopowy ze sferycznie wygiętym kryształem, rys. 9, szczegółowo opisany w pracy [3].

Rys. 9: Schemat diagnostyki gorących elektronów na podstawie obrazowania 2D emisji K z Cu.

9

Powiększone (około 2 krotnie) obrazy emisji Kα1 obserwowano pod kątem 46 ° do powierzchni tarczy, które rejestrowano za pomocą absolutnie kalibrowanych płytek obrazowych (IP) Fuji BAS MS i SR. Rozkład sygnału na płytkach odwzorowano za pomocą skanera Fujifilm BAS 1800 o wymiarach piksela: 50x50 μm2. W celu wyznaczenia energii szybkich elektronów, stosowane były dwuwarstwowe tarcze (Cu-Polistyren) o różnej grubości tworzywa sztucznego (pl = 15, 25, 50 i 100 m). Uzyskane z pomiarów intensywności emisji Kα, w funkcji grubości warstwy tworzywa zostały dopasowane funkcją wykładniczą: I (x) = A exp(-x/L), gdzie: A- jest stałą dopasowania, x-grubość warstwy z tworzywa oraz L- współczynnik tłumienia.

Wartości L w zależności od energii gorących elektronów uzyskano z symulacji metodą Monte Carlo wykonanych za pomocą kodu Penelope [4], obliczone wartości dopasowane za pomocą wielomianu 2 stopnia przedstawiono na rys. 10a.

Rys. 10: Zależność tłumienia L od energii gorących elektronów (a) oraz wykładnicze dopasowanie danych eksperymentalnych w funkcji grubości warstwy z tworzywa (b).

Zintegrowane przestrzennie sygnały na obrazach Cu-Kα zarejestrowane, przy oświetleniu jedno-warstwowych tarcz z Cu oraz pokrytych tworzywem, 1-harmoniczną laser jodowego pokazane są na rys. 10b Jak wynika z rys. 9b, najlepsze dopasowanie danych (gruba przerywana linia środkowa) za pomocą funkcji wykładniczej pokazuje energię gorących elektronów: 58 ± 10 keV. Cieńsze przerywane linie na rys. 10b, odpowiadają niepewności określenia energii.

Więcej informacji na temat eksperymentalnego podejścia i procedury oceny danych można znaleźć np. w [5]. Ponadto, dane uzyskane z pomiaru emisji Kα, Tabela 1, pokazują, że około 1-3% energii lasera konwertowane jest w energię gorących elektronów, które propagują z obszaru oddziaływania lasera z ekspandującą plazmą ablacyjną do tarczy masywnej z Cu.

Tabela 1: Konwersja energii promieniowania laserowego w energię gorących elektronów dla różnych strzałów.

Shot # EL [J] Signal HE dose [J] Conversion [%]

52985 481 331676 5.54 1,15

52986 479 289899 4.84 1.01

52989 458 799292 13.3 2.90

52990 516 587401 9.81 1.90

52991 464 243956 4.07 0.88

52992 452 216132 3.61 0.80

10

Konwersja energii lasera w energię gorących elektronów uzyskana z pomiaru spektroskopii K

jest dobrze zgodna z całkowitą liczbą ~ 2x1014 gorących elektronów o średniej energii wynoszącej około 50-100 keV uzyskaną z numerycznych symulacji za pomocą kodu Atlant- HE [3] oraz pomiarów polaro-interferometrycznych. Jest to ważna informacja pokazująca retencję gorących elektronów w ekspandującej plazmie. Część gorących elektronów o energii przekraczającej barierę elektrostatyczną może opuścić obszar plazmy ablacyjnej. Liczbę tych elektronów została zdefiniowana na podstawie pomiarów widm elektronów za pomocą wielokanałowego magnetycznego spektrometru elektronów, opisanych w dalszej części raportu.

Rys. 11: Widma energii elektronów emitowanych pod różnymi kątami w stosunku do normalnej do powierzchni tarczy.

C. Pomiary widm elektronów za pomocą wielokanałowego spektrometru

Pomiary emisji elektronów w kierunku od tarczy prowadzone były za pomocą wielokanałowego magnetycznego spektrometru elektronów zbudowanego w ramach realizacji niniejszego projektu LaserLab, którego schemat optyczny oraz lokalizacja elementów w komorze eksperymentalnej przedstawiona jest na rys. 3.

Dane o emisji elektronów uzyskane w typowym strzale laserowym za pomocą spektrometru wielokanałowego przedstawione są na rys. 11–13. Rys. 11 pokazuje widma energii emitowane pod różnymi kątami obserwacji w stosunku do normalnej do tarczy. Szczegóły dotyczące metodologii ilościowej analizy danych ze spektrometru wielokanałowego w celu uzyskania widma opisane są w raporcie rocznym projekt za 2018r. Jak wynika z rozkładów kątowych emisji elektronów przedstawionych na rys. 12 i 13, najsilniejszy strumień elektronów jest emitowany dla wszystkich energii w kierunku normalnym do tarczy, a zasięg energii widm zależy wyraźnie od kąta ich emisji. Energia elektronów emitowanych w normalnym kierunku osiąga wartości kilkuset keV.

11

Rys. 12: Analiza ilościowa rozkładów energii elektronów dla strzału 52991: a) całkowita liczba elektronów emitowana w całkowity kąta bryłowy oraz b) energie elektronów w zależności od kierunku

ich emisji.

Rys. 13: Zależność kątowa prądu elektronów emitowanych z plazmy ablacyjnej w wybranych przedziałach poziomów energii.

D. Pomiary prądu zwrotnego za pomocą sondy prądowej

Ważnym parametrem charakteryzującym oddziaływanie laser-tarcza jest całkowity prąd zwrotny związany z emisją elektronów w kierunku od tarczy - mierzoną spektrometrem magnetycznym. Schemat układu pomiarowego pokazany na rys. 14.

Sonda prądowa docelowego jest zamontowana między uchwytem celu a manipulatorem celu, który jest przewodząco połączony z komorą próżniową. Zarówno uchwyt, jak i manipulator są wykonane z metalu. Dlatego ładunek gromadzony na tarczy jest kompensowany przez prąd powrotny przez uchwyt, sondę i manipulator do uziemionej komory próżniowej. Sonda prądowa oparta jest na boczniku rezystancyjnym złożonym z miniaturowych rezystorów (SMD 1206) o rezystancji 10 Ω połączonych równolegle, co daje całkowitą rezystancję bocznika 0,052 Ω. Do rejestracji sygnałów z sondy prądowej stosowany był oscyloskop z pasmem 3 GHz. Sygnały prądu powrotnego uzyskane za pomocą sondy prądowej, odpowiadające analizowanej sekwencji strzałów pokazane są na ryc. 15.

12

Rys. 14: Scheme of the setup to measure of the return current.

Rys. 15: Zmiany czasowe prądu powrotnego odpowiadające analizowanej sekwencji strzałów: a) # 52991, b) # 52990, i c) 52985.

Na podstawie rozkładów prądu obliczono zmiany czasowe ładunku osadzonego na powierzchni tarczy masywnej, co pozwoliło określić zmiany czasowe liczby elektronów opuszczających plazmę ablacyjną. Biorąc pod uwagę zarówno rozkłady gęstości prądu stałego, jak i ich korelację z rozkładami kątowymi widm energii elektronowej, rozkład prądu powrotnego sugeruje, że najwyższy prąd (około 6-8 kA) związany jest z emisją elektronów generowanych w początkowej fazie ekspansji.

2.1.3 Modelowanie rozkładu SPM generowanych dla warunków eksperymentów realizowanych w projekcie

Modelowanie rozkładu SPM dla warunków badań prowadzonych w projekcie jest niezwykle trudnym zadaniem, którego wymaga uwzględnienia w opisie magnetohydrodynamicznym tego zjawiska efektów anomalnych związanych z mechanizmami generacji SPM.

Aby wyjaśnić rezonansowy mechanizm generacji SPM wynikający z badań eksperymentalnych na PALS, podjęto pionierską próbę rozwiązania tego problemu, w oparciu o 2D kod MHD,

13

polegającą na uwzględnieniu w równaniach MHD dwóch dodatkowych zjawisk: (i) strumienia gorących elektronów oraz (ii) oporności anomalnej plazmy, tłumaczących rozbieżności teorii z eksperymentem.

W opisie matematycznym w/w problemu włączenie strumienia gorących elektronów do równań MHD traktowane jest jako dodatkowy prąd zewnętrzny w plazmie ablacyjnej w otoczeniu powierzchni krytycznej z którego elektrony są przyśpieszane polem elektrycznym fali świetlej lasera. Relacje między polem magnetycznym i prądami mają następującą postać:

1 ( )

4 ^h

c d

j rB j



=   − ₍₁₎

c h; h h h

j = +j j j = −  e n v (2)

gdzie: j – prąd własny plazmy (składowa „z”), jh – prąd gorących elektronów, jc – prąd całkowity (wypadkowy) w plazmie ablacyjnej, e – ładunek elektronu, nh – koncentracja wiązki gorących elektronów, v^h – prędkość gorących elektronów.

Jednakże, dodanie do kodu MHD prądu szybkich elektronów jh jest nie wystarczające, aby uzyskać zgodność rozkładów SPM obserwowanych w eksperymencie i wymagało uwzględnienia jeszcze jednego zjawiska, które może występować w obszarach silnie nagrzanej i rzadkiej plazmy. Jest niestabilność jonowo-dźwiękowa prowadząca w wyniku jej rozpadu do anomalnego wzrostu oporności plazmy. Model oporności anomalnej przyjęto w następującej postaci:

2^e ( _{c a}) _{c a}

e

m



 

 

2 2

2 4

10 ^{e i p c}

a

i j s

u u

zT n z e

T m u





; ^e

p s

c j

j zkT

u u

en m

= = ₍₅₎

3 2

1 ^{e i} exp 1,5 0,3333

c s

i e

T m zTe

u u z

T m Ti



    

 

=   +      − − 

(6)

gdzie: c – oporność klasyczna; a – oporność anomalna; up – prędkość prądowa;

us – prędkość dźwięku; uc – prędkość krytyczna;  − współczynnik liczbowy  

Na rys. 16, przedstawione są zależności amplitudy SPM, na promieniu 50 µm wzdłuż osi” z”, dla prądu gorących elektronów jh (max. 3·1012 [A/m2]) w warunkach włączonej lub wyłączonej anomalnej oporności.

Warianty obejmują włączanie i wyłączanie prądu gorących elektronów oraz odpowiednio włączanie i wyłączanie anomalnej oporności. Zależności przedstawionych na rys. 16, jednoznacznie wynika, że obserwowane w eksperymencie SPM w otoczeniu osi układu i w obszarze rzadkiej plazmy mogą być generowane tylko w warunkach jednoczesnego oddziaływania silnego prądu zwrotnego jh (wywołanego gorącymi elektronami) z plazmą o anomalnej oporności ɳa.

14

Rys. 16: Rozkłady SPM od powierzchni swobodnej plazmy do brzegu tarczy na promieniu r=50 m dla 4 wariantów j^h i ɳ^a oraz j^{h max}= 3·10¹² [A/m²].

Wyniki numerycznego modelowania numerycznego rozkładów SPM dla warunków eksperymentu w różnych fazach ekspansji plazmy ablacyjnej w kolejnych chwilach: 150, 250, 350 i 500 ps (w stosunku do początku impulsu laserowego) przestawione są na rys.17.

Rys. 17:. Rozkłady SPM w różnych chwilach ekspansji plazmy ablacyjnej uwzględniając prąd gorących elektronów o amplitudzie j^{h max} = 3·10¹³ [A/m²] i anomalną oporność ɳ^a.

Z rozkładów SPM pokazanych na rys. 17 wynika, że w wczesnej fazie ekspansji (dla t=150 ps), gdy prąd gorących elektronów nie jest jeszcze zbyt duży, występują wyraźnie przestrzennie rozdzielone pola magnetyczne pochodzące od efektu skrzyżowanych gradientów temperatury i koncentracji (w otoczeniu powierzchni krytycznej) oraz od pola w otoczeniu osi, generowanego przez gorące elektrony w warunkach anomalnej oporności. W dalszych czasach ekspansji odpowiadających maksimum intensywności impulsu lasera (dla t=250 ps) oraz po jego maksimum (dla=t=350 ps) widać, że osiowe pole magnetyczne od gorących elektronów zdecydowanie dominuje, a pole od skrzyżowanych gradientów zanika.

Biorąc po uwagę gęstości prądu gorących elektronów na poziomie w zakresie 1013 – 1014 A /m2, które odpowiadają gęstością prądu uzyskanym w eksperymencie (por. z rys. 8), należy pokreślić, że wyniki modelowania numerycznego SPM są w dużej zgodności z wynikami pomiarów polar-interferometrycznych. SPM mają bardzo podobne rozkłady oraz amplitudę (por. z rys. 7).

Obserwowany w eksperymencie efekt generacji pola – osiowego obejmującego obszar rzadkiej plazmy – można wytłumaczyć oddziaływaniem prądu zwrotnego wywołanego strumieniem gorących elektronów z obszarem około brzegowej plazmy o anomalnej oporności.

Uzyskany materiał został już częściowo opracowany i wysłany do opublikowania. Zdaniem autora projektu uzyskane wyniki stanowią wymierne uzupełnienie badania związanych z

15

poznaniem zjawisk i procesów dotyczących transportu gorących elektronów (ich retencji) w plazmie ablacyjnej, istotnych z punktu widzenia różnych zastosowań.

Najważniejsze wyniki badań uzyskane w eksperymencie II

Celem badan było testowanie nowej pionierskiej metody wytwarzania plazmy namagnetyzowanej za pomocą tarcz o konstrukcji ślimakowej (typu snail [6, 7]), rys. 18a, jako alternatywy do klasycznych układów kombinowanych (laser-generator pola magnetycznego), w których namagnesowane strumienie plazmy otrzymywane są przez stosowanie zewnętrznego pola magnetycznego. W tarczy typu snail (ST) namagnesowany strumień plazmowy powstaje w wyniku implozji (ekspansji radialnej) plazmy generowanej wzdłuż powierzchni tarczy, przy odpowiedniej geometrii oświetlenia wiązka laserową, a namagnesowanie tego strumienia powoduje prąd zwrotny płynący w tarczy, rys. 18a.

Początkowym etapem badań były tarcze ślimakowe z Cu o średnicy 1000 m, rys. 14b, c, których technologię wykonania opracowano w IFPiLM.

Rys. 18: Konstrukcja tarcz ślimakowych i sposób ich oświetlenia.

Rys. 19: Dwukadrowy polaro-interferometr z optyczną linia opóźniającą.

Badania testujące prowadzone były przy oświetleniu tarcz 1-harmonczną promieniowania laserowego o maksymalnej intensywności około 1016 W/cm2, uzyskiwanej poprzez zogniskowanie wiązki laserowej o maksymalnej energii (do 700 J) do minimalnego promienia, RL=50 m. Proces oddziaływania promieniowania laserowego z tarczą ślimakowa, był monitorowany za pomocą 2-kadrowej femtosekundowej polaro-interferometrii, rys. 19, zestawionej w oparciu o 1-kadrowy moduł polaro-interferometru pracujący w reżimie interferometrii kompleksowej [1, 8], co umożliwiało uzyskanie (z jednego strzału) informacji

16

o rozkładach koncentracji elektronowej i polu magnetycznym w dwóch różnych wybranych chwilach ekspansji formowanej konfiguracji plazmowej.

Oprócz dwukadrowej kompleksowej interferometrii w badaniach testujących stosowano również inne diagnostyki dostępne na PALS umożliwiające mierzyć parametry emisji elektronów i jonów z formowanej plazmy oraz wizualizować ten proces w rentgenowskim zakresie widm, a mianowicie:

2D zobrazowanie rozkładu emisji szybkich elektronów oparte na emisji linii Ka z Cu, magnetyczny spektrometr elektronów, do pomiary widm elektronów w wybranych

kierunkach emisji z formowanej konfiguracji plazmy,

kolektory siatkowych do pomiaru rozkładów kątowych emisji jonów w korelacji z pomiarami emisji elektronów [3],

sondy prądowe do pomiaru prądu zwrotnego związanego z emisją elektronów oraz

4-kadrowa otworkowa rentgenowska [9], do wizualizacji procesu formowania plazmy namagnetyzowanej w zakresie miękkiego promieniowania rentgenowskiego.

Lokalizacja diagnostyk na eksperymencie PALS pokazana jest na rys. 20.

Rys. 20: Rozmieszczenie diagnostyk na eksperymencie oraz sposób oświetlania tarczy ślimakowej.

2.1.4 Pomiary rozkładów pola magnetycznego oraz koncentracji elektronowej w tarczach ślimakowych

Badania testujące prowadzone były przy oświetleniu polaro-interferometru impulsem lasera Ti:Sa (808 nm, 40 fs) poprzez optyczną linie opóźniającą (w sposób pokazany na rys 19), która umożliwia zarówno przestrzenną, jak i czasowa ich separacje. Biorąc pod uwagę rozmieszczenie okien diagnostycznych w komorze eksperymentalnej oraz ich średnice, było możliwe otrzymanie, w pierwszym etapie badań testujących, dwóch kadrów z odstępem czasowym około 400 ps, przy czym pierwszy kadr był opóźniany elektronicznie w zakresie od -1000 ps do kilku ns w stosunku do maksimum intensywności lasera głównego. Elektroniczny sposób synchronizacji impulsu pierwszego kadru z impulsem lasera jodowego umożliwiał wybór oczekiwanego momentu sondowania plazmy z rozrzutem +/− 100 ps, jednakże odczyt opóźnienia między impulsami był dokonywany za pomocą 12 GHz oscyloskopu z dokładnością pojedynczych pikosekund.

Wybrane kompleksowe interferogramy, ilustrujące proces formowania namagnetyzowanej plazmy wewnątrz tarczy ślimakowej w różnych chwilach ekspansji w zakresie od -227 ps do 678 ps, przedstawia rys 21.

17

Rys. 21: Wybrane interferogramy kompleksowe ilustrujące proces formowania namagnetyzowanej konfiguracji plazmy w tarczy typu ślimakowej

W celu uzyskania informacji o przestrzenno-czasowych rozkładach koncentracji elektronowej oraz pola magnetycznego w formowanej konfiguracji plazmy wewnątrz tarczy opracowano dedykowaną metodologię ilościowej analizy interferogramów kompleksowych, której szczegóły przedstawione są w raporcie rocznym za 2018r, oraz pracy [10], w której opublikowane zostały wyniki pierwszych badań testujących. Wyniki obliczeń rozkładów koncentracji elektronowej oraz pola magnetycznego przedstawione są na rys. 22 i 23.

Jak wynika z rozkładów na rys. 22, ze względu na pre-impuls, proces formowania plazmy wzdłuż tarczy ślimakowej rozpoczyna się dużo wcześniej przed osiągnieciem maksymalnej intensywności impulsu laserowego, co widoczne jest na rozkładach koncentracji dla t = −227 ps. Powstająca namagnetyzowana plazma ekspanduje w kierunku do centrum tarczy i począwszy od 183 ps, plazma tworzy regularną strukturę wewnątrz tarczy o gęstości elektronowej w centrum około 1018 cm⁻³ i pozostaje na tym poziomie przynajmniej przez następne 500 ps. Później wzrost gęstości plazmy nie pozwalał na stosowanie tej diagnostyki optycznej.

Ta struktura jest namagnetyzowana i charakteryzuje się polem magnetycznym o kierunku linii sił prostopadłym do płaszczyzny ślimaka, tzn. takim, jakie występuje w konfiguracji plazmowej typu _− pinch. O tym, że takie pole jest generowane, świadczy efekt Faraday’a widoczny na interferogramach kompleksowych (na rys, 21, dla t = 183 ps oraz t= 368 ps) jako rozjaśnienie prażków interferencyjnych w centrum ślimaka. Dlatego, przedmiotem analizy ilościowej były interferogramy kompleksowe uzyskane dla t = 183 ps oraz 368 ps, których jakość była wystarczająca, aby do określenia rozkładu kata skręcenia płaszczyzny polaryzacji, zastosować opracowaną metodologię analizy amplitudowo-fazowej interferogramów kompleksowych.

Wyniki ilościowej analizy interferogramów kompleksowych odpowiadających chwilom t = 183 ps oraz t = 368 ps pokazane są na rys. 23.

Jak wynika z rys. 23 maksymalna amplituda pola magnetycznego w namagnesowanej plazmie w początkowej fazie procesu jej formowania wynosi około 8 T dla t = 183 ps, i rośnie, osiągając amplitudę około 40 T w chwili t = 368 ps. Rozkłady te wystarczająco potwierdzają zaproponowaną ideę formowania plazmy namagnetyzowanej.

18

Rys. 22: Rozkłady koncentracji elektronowej ilustrujące proces formowania plazmy namagnetyzowanej w różnych charakterystycznych fazach ekspansji, uzyskane na podstawie

interferogramów z rys. 21.

Rys. 23: Rozkłady koncentracji elektronowej i odpowiadające im rozkłady pola magnetycznego w tarczy ślimakowej w chwilach implozji: a) t=183 ps oraz b) 368 ps w stosunku do maksymalnej

intensywności impulsu laserowego oświetlającego tarczę ślimakową.

19

Aby lepiej poznać i scharakteryzować proces formowania tej konfiguracji, oprócz 2-kadrowej polaro-interferometrii prowadzone były pomiary za pomocą dodatkowych diagnostyk dostępnych na PALS. Najważniejsze wyniki badań z tych dodatkowych diagnostyk przedstawione są w dalszej części raportu.

2.1.5 2D zobrazowanie rozkładu gorących elektronów na podstawie emisji linii K z Cu Przykładowe obrazy rentgenowskie ilustrujące 2D emisję linii K z miedzianej tarczy ślimakowej dla wybranych strzałów laserowych przedstawione są na rys. 24a. Intensywność świecenia wzdłuż powierzchni tarczy jest odzwierciedleniem energii deponowanej przez gorące elektrony, a maksymalny sygnał pokrywa się z położeniem ogniska laserowego.

W celu uzyskania informacji o rozkładzie energii gorących elektronów wzdłuż powierzchni tarczy oraz całkowitej energii zdeponowanej, zastosowano metodologie, której szczegóły przedstawione są w pracy [5]. Zgodnie z ta metodologią, funkcje przenoszenia układu obliczono za pomocą algorytmu śledzenia promieni według teoretycznego podejścia sformułowanego w pracy, biorąc po uwagę konfiguracje układu pomiarowego i parametry kryształu. Do obliczeń energii gorących elektronów zdeponowanej w materiale tarczy wykorzystywano kod Monte Carlo PENELOPE [4].

Uzyskane rozkłady energii zdeponowanej przez szybkie elektrony wzdłuż wewnętrznej powierzchni tarczy ślimakowej, na podstawie 2D zobrazowania emisji K z rys. 24a, przedstawia rys. 24b

Rys. 24: 2D zobrazowanie emisji linii K w miedzianej tarczy ślimakowej dla wybranych strzałów laserowych (a) oraz rozkłady energii zdeponowanej przez szybkie elektrony wzdłuż wewnętrznej powierzchni tarczy ślimakowej, na podstawie danych z 2D zobrazowania emisji K różnych strzałów

laserowych.

20

2.1.6 Pomiary emisji elektronów za pomocą magnetycznego spektrometru elektronów Istotnym uzupełnieniem pomiarów emisji elektronów, były pomiary ich widma za pomocą dwóch modułów spektrometru magnetycznego, rys. 3 rozmieszczonych symetrycznie w płaszczyźnie poziomej, pod katem 60o po obu stronach tarczy, co ilustruje rys. 16. Elektrony wychodzące z plazmy formowanej w tarczy ślimakowej wprowadzane są do modułu przez diafragmę o średnicy około 1 mm, gdzie odchylane są w polu magnetycznym i rejestrowane przez płytki obrazowe BAS-SR. Zarejestrowane widma były skanowane przy użyciu czytnika płytek obrazowych Fujifilm BAS-1800 II. Na podstawie zeskanowanego obrazu widma elektronowego uzyskiwane są rzeczywiste liczby padających elektronów na płytkę obrazową.

Szczegóły metodologii ilościowej analizy płyt obrazowych przedstawione są w pracy [10].

Przykładowe wyniki ilościowej analizy płyt obrazowych przedstawia rys. 25.

Rys. 25: Widma elektronów zarejestrowane za pomocą magnetycznego spektrometru elektronowego, w dwóch kierunkach: a) −60o i b) +60o w stosunku do osi tarczy ślimakowej.

Rozkłady energii elektronów emitowanych w symetrycznych kierunkach są bardzo podobne, a maksymalna populacja elektronów odpowiada energii dziesiątek keV. Zgodnie z oczekiwaniami emisja ta jest znacznie większa w porównaniu z emisją z płaskich tarcz masywnych z Cu obserwowaną po tymi samym kątami. To jednoznacznie definiuje oczekiwaną geometrię linii sił w formowanej konfiguracji namagnetyzowanej plazmy zgodnie z rys. 18.

Rys. 26: Sygnały z kolektorów siatkowych zarejestrowane w dwóch przeciwnych kierunkach: +75o i

−75o, w przypadku; a) tarczy ślimakowej, b) płaskiej tarczy masywnej z Cu.

21 2.1.7 Pomiary emisji jonów

Pomiary emisji jonów z tarcz ślimakowych realizowano techniką TOF (Time of Flight), za pomocą dwóch kolektorów siatkowych, umieszczonych symetrycznie pod katem +75o i −75o w stosunku do osi tarczy, zgodnie z rys.20. Wyniki pomiarów przedstawione są na rys. 26.

Jak wynika z rys. 26a, b, sygnały na oscylogramach reprezentują różne grupy jonów emitowane z obszaru oddziaływania promieniowania laserowego z tarczą ślimakową. Sygnały te są w pełni niezależne od energii jonów, a ich amplituda jest proporcjonalna do prądu strumienia jonów.

To pozwoliło nam uzyskać wiarygodną informację nie tylko o umiarkowanych energiach jonów, ale także o szybszych jonach, które są trudniejsze do wykrycia przez kolektory ze względu na niewielka odległość między tarczą a kolektorem. Sygnały z kolektorów siatkowych dla tarcz ślimakowych (rys. 26a), porównano z sygnałami dla płaskich tarcz masywnych z Cu, (rys. 26b), uzyskanymi dla tych samych parametrów wiązki laserowej. Z porównania wynika, że amplituda sygnału jest prawie o rząd wielkości większa w przypadku tarczy ślimakowej.

Wskazuje to na jakościowe zmiany w procesie ekspansji plazmy, które dodatkowo potwierdzają formowanie namagnesowanej konfiguracji plazmowej będącej wynikiem jej implozji do centrum tarczy - analogicznie jak w układach  − pinch.

2.1.8 Czterokadrowa rentgenowska kamera otworkowa

Do wizualizacji procesu formowania namagnetyzowanego strumienia plazmowego w tarczach ślimakowych w zakresie skrajnego promieniowania ultrafioletowego (XUV) oraz miękkiego promieniowania rentgenowskiego wykorzystana była 4-kadrowa rentgenowska kamera otworkowa z czasem ekspozycji około 1 ns i odstępem między kadrami 3 ns. Usytuowanie kamery względem tarczy przedstawia rys. 20. Typowe sekwencje obrazów rentgenowskich ilustrujące proces oddziaływania impulsu laserowego z tarcza ślimakową w różnych momentach przedstawia rys. 27.

Jak wynika ze zdjęć, miękkie promieniowanie rentgenowskie obserwuje się zarówno wzdłuż powierzchni tarczy ślimakowej, jak i w namagnesowanej plazmie wewnątrz tarczy. Ze zdjęć wynika, że we wczesnej fazie oddziaływania wiązki laserowej z tarczą, co odpowiada t =0 ns, nie ma znaczącej różnicy między obrazami zarejestrowanymi z filtrem jak i bez filtra. Oznacza to, że w tym czasie większość fotonów ma energie powyżej 100 eV . Świecenie gorącej plazmy wewnątrz tarczy ślimakowej jest widoczne w późniejszym czasie, kiedy plazma imploduje do centrum tarczy. Jak ilustruje rys. 27, emisja własna plazmy jest wyraźnie widoczna w chwili t=3 ns. Ponieważ znaczna część promieniowania emitowanego z plazmy jest pochłaniana przez filtr z mylaru, większa liczba fotonów jest mniej energetyczna. Pomiary te ewidentnie potwierdzają formowanie gorącej plazmy wewnątrz tarczy ślimakowej.

Rys. 28: Porównanie prądów zwrotnych (a) oraz ich widm częstotliwości w przypadku tarcz ślimakowych oraz masywnych.

22

2.1.9 Pomiary prądu zwrotnego za pomocą sondy prądowej

Pomiary prądu zwrotnego były prowadzone za pomocą układu pomiarowego, rys. 14, którego zasada działania przedstawiona jest w opisie diagnostyk I-eksperymentu.

Rys. 27: Obrazy rentgenowskie zarejestrowane przez 4-kadrową kamerę otworkowa, ilustrujące oddziaływanie promieniowania laserowego z tarczą ślimakowa (zarówno z filtrem z mylaru (0.9 μm)

jak i bez filtru), w chwilach t = 0 ns i 3 ns w stosunku do maksimum intensywności impulsu lasera Na rys. 24a przedstawiono prądy zwrotne płynące z tarczy ślimakowej i masywnej oraz odpowiadające tym prądom widma częstotliwości, rys. 28b. Jak wynika z rys.28a, amplituda szczytowa w przypadku tarczy masywnej jest prawie 2 razy większa niż dla ślimakowej. Należy również zauważyć, że czas trwania sygnałów dla obu tarcz wynosi około 100 ns i jest znacznie dłuższy niż czas oddziaływania laser-tarcza.

Ponadto oczywistym wydaje się fakt, że widomo częstotliwości w przypadku tarczy masywnej, rys. 24b, jest silnie modulowane przez częstotliwość około 670MHz, która odpowiada częstotliwości rezonansowej tarczy masywnej o długości 11 cm. Jednakże, w przypadku tarczy ślimakowej, widmo częstotliwości bardzo wyraźnie pokazuje wpływ kształtu tarczy ślimakowej na wygładzanie częstotliwości rezonansowych tarczy i układu jej mocowania.

Ponadto, długi impuls prądu zwrotnego jest bardziej rozszerzony dla tarcz ślimakowych, co może potwierdzać formowanie plazmy namagnetyzowanej w centrum tarczy ślimakowej, identyfikowanego przez inne diagnostyki, a w szczególności 2-kadrowej interferometrie kompleksowa. Dotyczy to widma częstotliwości (rys. 28b) w zakresie 10 − 500 MHz.

Biorąc pod uwagę uzyskane sygnały prądowe z obu rodzajów tarcz (całkując je po czasie), oszacowano liczbę elektronów opuszczających tarczę. Obliczenia identyfikują, że w przedziale czasowym 50 ns, liczba elektronów emitowana z tarczy masywnej wynosi 5 × 1014, natomiast dla tarczy ślimakowej jest nieco mniejsza i wynosi 3×1014. Należy również zauważyć, że liczba elektronów w przypadku obu tarcz jest około 2 rzędy mniejsza niż liczba elektronów mierzona za pomocą magnetycznego spektrometru elektronów. To potwierdza tezę wynikającą z badań I

23

eksperymentu, że tylko część elektronów o większej energii może opuścić obszar plazmy przekraczając granicę potencjału elektrostatycznego.

24

2.2 PALS002514: Alternatywna metoda akceleracji gęstych obiektów plazmowych (makrocząstek/strumieni plazmowych)

Osoba kontaktowa: T. Chodukowski, tomasz.chodukowski@ifpilm.pl

2.2.1 Wprowadzenie

Fast Ignition [1,2] jest jednym z konceptów syntezy termojądrowej z inercyjnym utrzymywaniem plazmy, który wymaga dostarczenia mniejszej energii w porównaniu do konceptu z klasycznym zapłonem centralnym. Polega na kompresji paliwa termojądrowego oddzielnie od grzania gęstego rdzenia. Wstępnie skomprymowana kapsułka z paliwem jest grzana do temperatury termojądrowej za pomocą cząstek o wysokiej energii, wprowadzonych to rdzenia paliwowego. Należy znaleźć „driver” zdolny do dostarczania intensywnego impulsu energii do właściwie skonstruowanej tarczy termojądrowej. Można tego dokonać przy wystarczająco wysokim ciśnieniu plazmy wytwarzanej w obiektach typu „cavity”. Ostatnie badania na systemie laserowym PALS [3] wykazały skuteczność metody Cavity Pressure Acceleration (CPA) w wytwarzaniu makrocząsteczek o bardzo wysokiej energii.

Celem badań przeprowadzonych w ramach niniejszego projektu była optymalizacja warunków oświetlania oraz konstrukcji tarcz laserowych, służących efektywnemu przyspieszaniu gęstych makrocząstek/strumieni plazmy za pomocą ablacyjnego ciśnienia plazmy, wytwarzanego przez zogniskowany impuls wiązki lasera dużej mocy wewnątrz tarcz typu” cavity”. Jako główną diagnostykę do realizacji projektu wybrano 3-kadrowy interferometr pracujący w reżimie femtosekundowym [4]. Został on wykorzystany w celu uzyskania informacji o czasowych zmianach parametrów plazmy (takich jak gęstość elektronowa oraz prędkości makrocząstek). Dodatkowo diagnostyka ta była wspierana przez pomiary emisji jonów oraz neutronów.

Projekt zakładał 2 sesje pomiarowe, których celem było:

− I sesja: optymalizacja i weryfikacja konstrukcji tarcz typu “ciśnieniowego” (schematu

„kątowego” CPA90 oraz odwróconego – CPA-Backward/RAS) na eksperymencie PALS za pomocą 3-kadrowego interferometru femtosekundowego oraz detektorów jonowych.

− II sesja: Pomiary interferometryczne, emisji jonów oraz emisji neutronów na eksperymencie PALS dla różnych konstrukcji tarcz oraz różnych wariantów oświetlania tarcz laserem jodowym PALS.

2.2.2 Opis badań

W przeprowadzonych sesjach eksperymentalnych użyto dwóch rodzajów tarcz, przedstawionych na Rys. 1.

W obu rodzajach tarczy wiązka lasera wprowadzona była do wnęki (o średnicy 500 μm) pokrytej deuterowaną folią polietylenową (CD2 o grubości 10-15 μm) przez otwór, w którym wiązka była skupiona na promieniu 50 μm. Tylna/dolna strona folii została następnie napromieniowana, co spowodowało wytworzenie ciśnienie plazmy przyspieszającego przednią/górną folię. Strumień plazmy, przyspieszany przez ciśnienie we wnęce, uderzał w folię CD2 na zewnątrz kanału wylotowego. Zastosowano kilka wersji tarcz, zmieniających długość zarówno kanału, jak i wnęki - 200 i 500 μm, a także odległość zewnętrznej folii od wyjścia kanału. Cała konstrukcja została umieszczona wewnątrz masywnego mosiężnego

25

słupka. Energia głównego impulsu laserowego była na poziomie zapewniającym intensywności na poziomie ~ 2x1015 W/cm2. Dokonano również strzałów z energią znacznie niższą (poniżej 100 J).

Rys.1. Rodzaje tarcz użytych w eksperymencie: tarcza typu „kątowego” CPA90 (a) oraz typu „CPA- Backward” (b).

Zastosowano trzy rodzaje diagnostyk, mianowicie 3-kadrowy interferometr femtosekundowy, pomiary wydajności neutronów i emisji jonów. Przegląd zastosowanych w eksperymencie diagnostyk przedstawiono na Rys. 2.

Zastosowano układ interferometryczny, oświetlany impulsem laserowym Ti: Sa o długości fali 808 nm i czasie trwania impulsu 40 fs, który pozwolił na uzyskanie obrazów ekspandującej plazmy z rozdzielczością czasową 2 i 4 ns między kadrami, dzięki czemu możliwe było oszacowanie ewolucji parametrów takich plazmy jak koncentracja elektronowa i średnia prędkość strumieni plazmy.

Na podstawie uzyskanych interferogramów w różnych momentach, prędkości ekspansji plazmy (uśredniane w okresach między maksimum intensywności wiązki laserowej a pierwszym kadrem, a także między maksimum intensywności a trzecim kadrem) określono na podstawie kształtu strefy nieprzezroczystości prążków interferometrycznych (najbardziej gęstych obszarów makrocząstki). Oszacowanie przedstawiono w Tabeli I, gdzie t = 0 odpowiada maksymalnej intensywności impulsu lasera jodowego.

Należy zauważyć, iż strumień plazmy nie pojawia się poza kanałem w czasie t=0, ponieważ potrzeba czasu, aby wytworzyć wystarczająco wysokie ciśnienie wewnątrz wnęki ciśnieniowej, aby strumień plazmy był widoczny na zdjęciach - dlatego rzeczywiste średnie prędkości muszą wyższe niż przedstawione.

Na podstawie uzyskanych interferogramów oszacowano rozkłady koncentracji elektronowej.

Ponieważ strumienie plazmy wychodzące z kanałów tarcz były bardzo gęste, konieczne była interpolacja prążków interferometrycznych [5]. Te najbardziej gęste obszary zostały oznaczone jako strefy nieprzezroczystości („opacity zone”).

Jak wynika z analizy zdjęć przedstawionych na Rys. 3 i Rys. 4, przyspieszone makrocząsteczki niosą bardzo wysoką masę, a zatem bardzo wysoką energię kinetyczną.

26

Zastosowana w eksperymencie diagnostyka pomiaru jonów składała się z kolektorów zainstalowanych pod różnymi kątami (od 0 do 90 stopni) w odległości ok. 40 cm od tarczy.

Dzięki tym pomiarom uzyskano informacje na temat emisji jonów w różnych kierunkach i okazało się bardzo przydatne do oszacowania maksymalnych energii jonów. Na Rys. 5 przedstawione są sygnały jonowe zarejestrowane dla strzałów odpowiadających Rys. 3 - 54760 i 54798.

Rys.2. Uproszczony schemat diagnostyk w eksperymencie.

Dodatkowo możliwa była również detekcja nietypowych strumieni plazmy, występujących z powodu strat ciśnienia plazmy, wynikających z niedoskonałości konstruowanych tarcz. Straty te mogą być również częściowo odpowiedzialne za mniejsze prędkości makrocząstek dla późniejszych czasów ich ekspansji.

Pomiary wydajności neutronów przeprowadzono za pomocą detektorów bąbelkowych BD- PND [6] i licznika aktywacji srebra [7, 8] - porównanie wyników z obu diagnostyk pomogło zminimalizować błąd w przypadku wysokiej niepewności dla jednej z metod. Licznik aktywacyjny umieszczono na zewnątrz komory eksperymentalnej (za tarczą) w odległości 50 cm, natomiast detektory bąbelkowe umieszczono zarówno wewnątrz komory (10 cm za tarczą), jak i w różnych kierunkach na zewnątrz komory.

Widać wyraźnie, że energia strumieni plazmy generowanych metodą CPA jest wystarczająco wysoka, aby umożliwić uzyskanie wydajności neutronów wyższej niż uzyskana w NRL, gdzie zastosowano krótkofalowy laser KrF NIKE (o znacznie większej energii wiązki) [10] i bardzo zbliżone do osiągniętych na GEKKO XII w Osace [11]. Szczególnie interesująca jest również wysoka wydajność neutronów zarejestrowana za pomocą licznika aktywacyjnego dla bardzo niskiej energii lasera jodowego (zaledwie 20 J).

27

Rys. 3. Interferogramy zarejestrowane za pomocą 3-kadrowego interferometru femtosekundowego dla wybranych strzałów: dla tarcz CPA90 (a, b) oraz tarcz CPA-Backward (c-g).

Modelowanie numeryczne, z wykorzystaniem programu KAROL [12], który jest kodem hydrodynamicznym uwzględniającym istotne procesy fizyczne, przeprowadzono dla dwóch różnych długości fali lasera λ1 = 1.315 μm (laser jodowy) i λ2 = 0.248 μm (laser KrF), dla lasera o intensywności IL= 2x1015 Wcm-1. Rys.6. przedstawia liczbę produkowanych neutronów dla tych przypadków.

28

Dla każdego z analizowanych strzałów oszacowano wydajność neutronów [9]. Porównanie pomiarów, wykonanych przy pomocy dwóch różnych metod diagnostycznych, przedstawiono w Tabeli II.

Tabela I. Oszacowanie średniej prędkości strumieni plazmy dla strzałów z Rys. 3.

Numer strzału

Średnia prędkość dla przedziału od t=0 do 1-go

kadru [cm/s]

Średnia prędkość dla przedziału od t=0 do3-go

kadru [cm/s]

54760 6.07x10⁶ 5.86x10⁶

54761 9.26x10⁶ 8.02x10⁶

54788 3.88x107 1.34x107

54798 3.29x10⁷ 1.19x10⁷

54799 2.40x10⁷ 9.98x10⁶

54815 3.88x10⁷ 1.09x10⁷

54817 3.16x10⁷ 4.60x10⁶

Rys. 4. Wybrane sekwencje rozkładów koncentracji elektronowej dla akceleracji „kątowej” - CPA90 (a) oraz typu „CPA-Backward” (b).

Rys. 6. pokazuje, że wariant RAS, który zapewnia najwyższą produkcję neutronów, jest najbardziej korzystny i dzieje się tak zarówno dla folii 6, jak i 12 μm. Klasyczny wariant z laserem KrF jest nieco mniej wydajny. Zastosowanie klasycznego ablacyjnego sposobu napędzania laserem jodowym daje już wynik o dwa rzędy wielkości niższy.

29

Rys. 5. Kątowe sygnały jonowe dla tarcz typu: CPA90 (a) oraz CPA-Backward (b).

Tabela II. Oszacowanie wydajności neutronowej.

Numer strzału

Energia lasera

[J]

Detektory bąbelkowe BD-PND

Licznik aktywacyjny Wydajność

neutronowa

Błąd oszacowania

Wydajność neutronowa

Błąd oszacowania 54788 528 4.60x10⁶ 2.66x10⁶ 3.54x10⁵ 3.11x10⁵ 54798 427 3.07x10⁶ 2.17x10⁶ 2.56x10⁶ 5.12x10⁵ 54799 395 3.07x10⁶ 2.17x10⁶ 2.42x10⁶ 4.94x10⁵ 54815 255 3.07x10⁶ 2.17x10⁶ 5.01x10⁵ 3.17x10⁵ 54817 20 1.53x106 1.53x106 1.97x106 4.43x105

Bardziej precyzyjne wartości liczbowe przedstawiono w Tabeli III, która pokazuje całkowitą liczbę (wydajność) wytworzonych neutronów (na cm2) przy użyciu klasycznej metody ablacyjnej dla dwóch rozważanych długości fali promieniowania laserowego w porównaniu z wariantem RAS i laserem jodowym. Dla każdego wariantu zastosowanej metody podano dwie wartości liczby produkowanych neutronów (na cm2): N1D - wynik uzyskany dla jednowymiarowego wariantu eksperymentu numerycznego i N2D - wartość skorygowana – uwzględniająca dwuwymiarowy charakter procesu przyspieszenia.

30

Rys. 6. Wyniki modelowania numerycznego wydajności neutronów uzyskane dla czterech analizowanych przypadków: warianty RAS dla dwóch przyspieszonych folii - 6 i 12 μm przyspieszanych za pomocą lasera jodowego (λ¹ = 1,315 μm) oraz dwa klasyczne warianty - folie

12 μm zostały przyspieszone laserem jodowym i laserem KrF (λ² = 0,248 μm).

Tabela III. Neutrony wytworzone w eksperymencie numerycznym przyspieszenia metodą klasyczną kontra metoda RAS. Zastosowano tarcze foliowe wykonane z CD²

No.

Zastosowana metoda

Laser Intensywność lasera [W/cm²]

N^1D [cm^-2]

N^2D [cm^-2] 1 RAS (12 μm) jodowy 2x10¹⁵ 1.2x10¹¹ 6.5x10¹⁰ 2 RAS (6 μm) jodowy 2x10¹⁵ 8.1x10¹⁰ 4.4 10¹⁰ 3 Klasyczna

(12 μm)

jodowy 2x10¹⁵ 1.6x10⁰⁹ 1.9x10⁰⁸ 4 Klasyczna (12

μm)

KrF 2x10¹⁵ 3.2x10¹⁰ 8.3x10⁰⁹ 5 RAS (12 μm) jodowy 1x10¹⁵ 7.0E+09 3.8E+09 6 RAS (6 μm) jodowy 1x1015 5.2E+09 2.9E+09 7 Klasyczna (12

μm)

jodowy 1x10¹⁵ 2.5E+08 3.4E+07 8 Klasyczna (12

μm) KrF 1x10¹⁵ 3.0E+09 6.0E+08

9 RAS (12 μm) jodowy 5x1014 4.6E+08 2.5E+08 10 RAS (6 μm) jodowy 5x1014 3.8E+08 2.1E+08 11 Klasyczna (12

μm) jodowy 5x10¹⁴ 3.6E+07 5.8E+06 12 Klasyczna (12

μm) KrF 5x10¹⁴ 1.8E+08 3.6E+07

31 Wyraźnie widać, że:

i. Podobnie jak poprzednio, krótkofalowy laser KrF jest znacznie bardziej skutecznym narzędziem niż laser jodowy, również pod względem ilości neutronów wytwarzanych w eksperymencie akceleracyjnym, jeśli eksperyment przeprowadzony jest w układzie klasycznym.

ii. Zastosowanie lasera jodowego może być również bardzo korzystne, jeśli tego rodzaju eksperyment wykonany jest za pomocą metody RAS. Liczba neutronów (N1D, N2D) jest kilkakrotnie wyższa niż w klasycznym eksperymencie wykorzystującym laser KrF i ponad dwa rzędy wielkości przewyższa wynik uzyskany w układzie klasycznym (N2D) dla lasera jodowego.

2.2.3 Podsumowanie

Wniosek wynikający z symulacji numerycznych jest następujący: odwrotny schemat akceleracji (RAS) pozwala osiągnąć znacznie wyższą produkcję neutronów. Jest to szczególnie widoczne, gdy plazma jest generowana za pomocą impulsu laserowego o stosunkowo dużej długości fali. Taki eksperyment, z klasycznego punktu widzenia, charakteryzuje się niską absorpcją i niską wydajnością hydrodynamiczną. Przekaz energii lasera do tarczy jest słabszy, a podstawowe parametry napędzanej folii (prędkość, gęstość) są niższe niż w przypadku lasera o krótkiej fali. Metoda CPA pozwala zamienić tę słabość długofalowego lasera w zaletę i wykorzystać energię ekspandującej plazmy (wysoka prędkość i temperatura, niższa gęstość) do znacznie bardziej wydajnej produkcji neutronów. Taki schemat zastosowano w pracy [13].

Stosując metodę podobną (co do zasady) do opisanej w tej pracy (RAS), na układzie PALS eksperymentalnie osiągnięto pięciokrotny wzrost liczby wytwarzanych neutronów w porównaniu z wynikami eksperymentu klasycznego.

Odnosząc się do wyników naszego eksperymentu, można stwierdzić, że zmierzona produkcja neutronów jest zasadniczo zgodna z wynikami modelowania numerycznego. Zakładany poziom gęstości mocy I^L = 5x1014 do 2x1015 W/cm2 i wymiary geometryczne tarcz dają obliczoną wydajność neutronów, stosując metodę RAS, w zakresie 2x105 - 5x107.

32

3 Projekty Międzynarodowej Agencji Energii Atomowej

3.1 Rozwój kompaktowego, powtarzalnego źródła neutronów wykorzystującego urządzenie plasma focus

Osoba kontaktowa: R. Miklaszewski, ryszard.miklaszewski@ifpilm.pl

3.1.1 Wpływ dodatkowego zewnętrznego pola magnetycznego na formowanie kolumny plazmowej w DPF

Celem eksperymentów prowadzonych na urządzeniu PF-1000U było zbadanie wpływu zewnętrznego, dodatkowego pola magnetycznego na dynamikę plazmy w fazie kolapsu oraz formowania kolumny plazmowej i w rezultacie na emisję neutronów.

W kontekście celu programu IAEA CRP, czyli opracowania projektu efektywnego, intensywnego źródła neutronów bazującego na koncepcji plasma focus, dodatkowe pole magnetyczne jest narzędziem pozwalającym określić czynniki determinujące efektywność emisji neutronów oraz, ewentualnie, dostarczyć informacje pomocne w identyfikacji mechanizmów tej emisji.

Wszystkie wyładowania opisane w tym raporcie przeprowadzone zostały w jednakowej konfiguracji elektrod z anodą ze stożkową, miedzianą wkładką, która jak stwierdzono pozwala uzyskać wyższą emisję neutronów. Bateria kondensatorów ładowana była do napięcia 16 kV, co odpowiada energii zmagazynowanej w baterii wynoszącej 200 kJ. Maksymalny prąd wyładowania wynosił w tych warunkach 1.3 MA.

Rys.1. Schemat węzła czoło elektrody centralnej – magnes -stożek.

Magnes stały o indukcji 0.2 T (w centralnym punkcie dysku) wytwarzał pole o indukcji 4x10-4

T w okolicy czubka stożka.

33

Oszacowano, że kompresja pola magnetycznego wytwarzanego przez stały magnes powoduje wzrost indukcji magnetycznej do wartości ok. 0.14 T. Wartość ta jest zbliżona do indukcji pola magnetycznego mierzonej wcześniej za pomocą sond magnetycznych w wyładowaniach bez magnesu stałego.

Z drugiej strony, wartość indukcji magnetycznej obliczonej dla kolumny plazmowej na podstawie mierzonej gęstości plazmy (interferometria) i przy założeniu równowagi ciśnienia magnetycznego i kinetycznego daje wartość indukcji o rząd wielkości wyższy. Oznacza to, że początkowe pole magnetyczne zostało w istotnej mierze wzmocnione przez inne efekty n.p.

przez efekt dynama magnetycznego.

Rys.2. Wyładowanie nr 12405 (a) pochodna prądu – w porównaniu z wyładowaniami bez dodatkowego pola magnetycznego wartość pochodnej jest kilkakrotnie niższa i czas implozji dłuższy.

Na interferogramie brak powstających plazmoidów.

Obraz interferometryczny pokazany na rys,2 został zarejestrowany w momencie maksimum kompresji (na Rys. (a) -pionowa kreska) czyli średnica kolumny plazmowej miała najniższą wartość. Wyniosła ona ~3,6 cm tzn. około dwa razy więcej niż w wyładowaniach bez dodatkowego pola magnetycznego. Wartość prądu płynącego przez kolumnę plazmową wyniosła w tym momencie 700kA i na promieniu 1.6 cm wytwarzało ono pole magnetyczne około 8 Tesli co odpowiada ciśnieniu magnetycznemu ~5 MPa.

Wysoka wartość indukcji pola magnetycznego (~2T) nie pozwala na efektywną kompresję plazmy (powstawanie kolumny plazmowej o mniejszej średnicy) niezbędnej do powstania pierwszego plazmoidu. Kolumna plazmowa stabilizowana przez skomprymowane osiowe pole magnetyczne nie pozwala na osiową stratyfikację plazmy, która to stratyfikacja jest wymuszana przez rozwój niestabilności MHD oraz gwałtowny, nielaminarny przepływ plazmy wzdłuż kolumny plazmowej (‘pinch”). Prawdopodobnie powstanie pierwszego plazmoidu wymaga mniejszych stosunków składowych toroidalnych i poloidalnych pola magnetycznego.

W niniejszym raporcie przedstawiono ewolucję wewnętrznych struktur oraz emisję neutronów w wyładowaniach w urządzeniu plasma focus PF-1000U w których przed frontem anody występuje stałe pole magnetyczne dzięki silnemu magnesowi umieszczonemu w czole anody a także pole resztkowe po usunięciu magnesu.

Zaobserwowano, że akceleracja jonów i elektronów jest często skorelowana z formowaniem i następnie rozpadem plasmoidów. Zauważono, że prędkie deuterony mogą być przyspieszane